「プラズマ科学における分光計測の高度化と原子分子過程研究の新展開」
2016/12/21 11:00 ~ 11:20
核融合科学研究所 管理棟4階 第一会議室

マイクロホローカソードアルゴンプラズマの
空間分解レーザー吸収分光
京大院工亀淵健太(修士２年)

発表内容
1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ2

発表内容
1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ3

研究背景
マイクロプラズマは様々な分野で応用されている．
••••

マイクロプラズマの特徴
非平衡性(ガス温度，電子温度)
高密度性(電子密度)
高反応性(励起種密度)
局在性(バルク体積)

微小領域への応用• 狭い空間を流れる水の浄化• ラジカル供給による酸化処理• 医療への応用など

・ガス種，ガス圧力など外部で操作できるパラメータに対する
ガス温度や電子密度，励起種密度の計測が望まれる．
→空間的に不均一

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マイクロホローカソードアルゴンプラズマの空間分解レーザー吸収分光発表内容
1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ5レーザー吸収分光
レーザー吸収分光とは，吸収スペクトルを用いた，計測対象の物質の状態の計測手法．
I0 𝜈I 𝜈Laser𝑙I 𝜈 = I 0 𝜈 exp{−𝜅 𝜈 𝑙}I 𝜈
𝜅 𝜈 𝑙 = −ln
I0 𝜈
吸光度(Absorption)

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吸収スペクトルから得られる情報
吸収スペクトルはフォークト関数で近似可能．
→ガウス関数とローレンツ関数の重畳．

• ドップラー広がり(ΔD )熱運動によるドップラー効果に起因ガウス関数(半値全幅ΔG )• 自然広がり(ΔN )励起状態の寿命に起因• 衝突広がり(ΔC )中性原子との衝突に起因• シュタルク広がり(ΔS )電子が作る微視的電界に起因
7ローレンツ関数(半値全幅ΔL )𝜅 𝜈 𝑙𝜅 𝜈 𝑙• ドップラー広がり(ΔD )→ガウス関数(半値全幅ΔG )• 自然広がり(ΔN )，衝突広がり(ΔC )，シュタルク広がり(ΔS )→ローレンツ関数(半値全幅ΔL )λ0Tg
MWidth𝐴𝑃
ΔL = Δ𝑁 + ΔP + Δ𝑆 =+ 𝐶c+ 𝐶s 𝑛e A
2𝜋𝑘B 𝑇g
CcPkB
𝐴 4 𝑔kCs
𝜆0 𝑁i 𝑙Area 𝑘 𝜈 𝑙d𝜈 =8𝜋𝑐 𝑔inegk, gi→𝑇,𝑛,𝑁が計算できる．
g ei8Ni

ΔG = ΔD = 7.16 × 10−7 𝜆0𝑇g
𝑀

:中心波長:ガス温度:原子の質量:アインシュタイン係数:衝突広がり係数:ガス圧力:ボルツマン定数:シュタルク広がり係数:電子密度:統計重率:下準位励起種密度

発表内容1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ9マイクロホローカソード放電装置• マイクロプラズマは内径1 mmの電極穴の内側で発生10計測する吸収線のグロトリアン図

𝜆0 = 763.51 nm [1]𝑀 = 39.95 u
𝐴 = 2.45 × 107 s −1 [1]→ ΔN = 3.90 × 10−3 GHz
𝐶c = 1.01 × 10−24 GHz・m3 (𝑇g = 3900 K) [2]𝐶s = 3.19 × 10−22 GHz・m3 𝑇e = 20000 K [3]𝑔i = 5 [1]𝑔k = 5 [1]11[1]http://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html[2]O. Vallee, P. Ranson, and J. Chapelle, J. Quant.Spectrosc. Radiat. Transf.,18,3,(1977).
[3]H. Griem, Phys. Rev.,128, 2,(1962).

光学系

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空間分解計測のイメージ(内径1 mm)

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発表内容
1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ14

生データ(2 kPa, x = 0, y = 0)𝐼ref 𝐼dark𝐼sig 𝐼plasma

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周波数校正• レーザーの発振周波数が1.85 GHz変化する毎にピークが現れる．
① ピークをとる時間と周波数シフト量との関係をplotする．
② 2次関数でfittingする．
③ 得られた関係式で，信号の横軸を時間から周波数に変換する．

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吸収スペクトルの導出

𝐼(𝜈) = 𝐼sig − 𝐼plasma
𝐼0 (𝜈) = C0 (𝐼ref −𝐼dark ) + C1

(C0,C1:PDの違いによる補正)𝜅 𝜈 𝑙 = −ln

I 𝜈I0 𝜈フォークト関数でfitting

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各ガス圧力における吸収スペクトル• ガス圧力の増加とともにスペクトルの幅は広がる．

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発表内容
1. 研究背景
2. レーザー吸収分光

3. 放電装置・光学系・空間分解計測手法
4. 吸収スペクトルの導出
5. 空間分解レーザー吸収分光の結果

6. まとめ19

空間分解吸収スペクトル(2 kPa)
• 2 kPaにおいてはプラズマ中心に向かうほど吸光度が大きい

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空間分解吸収スペクトル(70 kPa)
• 70 kPaにおいてはプラズマ端に向かうほど吸光度が大きい

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1s5原子線積分密度，ガス温度，電子密度の空間分布①1s5原子線積分密度と電子密度は低圧ではプラズマ中心
高圧ではプラズマ端で高い値をとる．
②
ガス温度はガス圧力によらずプラズマ中心
22で高い値をとる．

空間分布に関する考察• ガス圧力2,100 kPaにおける1s5原子線積分密度，電子密度の空間分布

23• 電極内壁から放出された電子はシース電場で加速され，プラズマ中心に向かう．
 低圧では，シースが厚く，ガス密度も低いため，プラズマ中心で励起や電離が行われる．
 高圧では，電子の侵入深さが減少し，励起や電離に十分なエネルギーを持った電子がプラズマ中心へと到達しない．

空間分布に関する考察②• ガス圧力2,100 kPaにおけるガス温度の空間分布• ガス温度は，ガス圧力によらず，プラズマ中心で高い値をとる．
 プラズマ端では電極による熱損失が起こるため．
• ガス温度は，ガス圧力が増加すると，増加傾向にある．
 高圧ではガス密度の増加により，電子とアルゴン原子との衝突回数が増加し，高温の電子から，低温のアルゴン原子への熱の輸送が多く行われるため．

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空間分解計測のイメージ(電極内径0.3 mm)• 内径0.3 mmの電極へ取り換え，アルゴン原子1s5 → 2p6の遷移に対し，空間分解レーザー吸収分光を行う．
• ガス圧力範囲は放電が安定する10 ~ 70 kPaとする．

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空間分解計測のイメージの対応(電極内径0.3, 1 mm)

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1s5原子線積分密度の空間分布の比較• ガス圧力10, 70kPaにおける，電極内径を0.3,1mmとしたときの1s5原子線積分密度の空間分布• 内径0.3 mmの場合，1s5原子線積分密度は，内径1 mmの場合と同様，低圧ではプラズマ中心，高圧ではプラズマ端で高い値をとる．

27• 内径0.3 mmの場合，高圧において，内径1 mmの場合と比較して，プラズマ中心でも高い値をとる．
 電極内径が小さくなることで，陰極表面より放出された電子が励起に必要なエネルギーを維持したままプラズマ中心へ到達しやすくなるため．

まとめ• 内径1 mmのマイクロホローカソードアルゴンプラズマのアルゴン原子1s5 → 2p6の遷移に対し，2 ~ 100 kPaのガス圧力範囲で，空間分解レーザー吸収分光を行った．
• 内径1 mmのマイクロホローカソードアルゴンプラズマの1s5原子線積分密度，電子密度，ガス温度の空間分布を得た．
 1s5原子線積分密度，電子密度は，低圧においてはプラズマ中心，高圧においてはプラズマ端で高い値をとった．
 ガス温度はガス圧力によらずプラズマ中心で高い値をとった．
• マイクロホローカソード放電装置の電極内径が1 mmから0.3mmに変わることで，1s5原子線積分密度の空間分布に変化が見られた．
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